Lasers accordables ultrarapides utilisant la photonique intégrée au niobate de lithium

Nature volume 615, pages 411–417 (2023)Citer cet article

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Les premiers travaux1 et les avancées récentes du niobate de lithium en couches minces (LiNbO3) sur isolant ont permis des circuits intégrés photoniques à faible perte2,3, des modulateurs avec une tension demi-onde améliorée4,5, des peignes de fréquence électro-optiques6 et des dispositifs électro-optiques sur puce, avec des applications allant de la photonique micro-ondes aux interfaces quantiques micro-ondes-optiques7. Bien que des avancées récentes aient démontré des lasers intégrés accordables basés sur LiNbO3 (réfs. 8,9), le plein potentiel de cette plate-forme pour démontrer des lasers intégrés agiles en fréquence et à largeur de raie étroite n'a pas été atteint. Nous rapportons ici un tel laser avec un taux de réglage rapide basé sur une plate-forme photonique hybride de nitrure de silicium (Si3N4)-LiNbO3 et démontrons son utilisation pour la télémétrie laser cohérente. Notre plate-forme est basée sur l'intégration hétérogène de circuits intégrés photoniques Si3N4 à ultra-faible perte avec du LiNbO3 à couche mince par liaison directe au niveau de la tranche, contrairement à l'intégration au niveau de la puce précédemment démontrée10, avec une faible perte de propagation de 8,5 décibels par mètre, permettant un laser à largeur de raie étroite (largeur de raie intrinsèque de 3 kilohertz) par verrouillage par auto-injection sur une diode laser. Le mode hybride du résonateur permet un réglage électro-optique de la fréquence laser à une vitesse de 12 × 1015 hertz par seconde avec une linéarité élevée et une faible hystérésis tout en conservant la largeur de raie étroite. À l'aide d'un laser intégré hybride, nous réalisons une expérience de télémétrie optique cohérente de preuve de concept (FMCW LiDAR). Doter les circuits intégrés photoniques Si3N4 de LiNbO3 crée une plate-forme qui combine les avantages individuels du LiNbO3 à couche mince avec ceux du Si3N4, qui présentent un contrôle lithographique précis, une fabrication mature et une perte ultra-faible11,12.

Le niobate de lithium (LiNbO3) est un matériau attrayant pour les dispositifs électro-optiques et est largement utilisé depuis de nombreuses décennies. Il présente une large fenêtre de transparence allant des longueurs d'onde de l'ultraviolet à l'infrarouge moyen et possède un grand coefficient de Pockels de 32 pm V−1, permettant une modulation efficace, à basse tension et à grande vitesse. La photonique intégrée basée sur des matériaux présentant l'effet Pockels - comme le nitrure d'aluminium13 - a déjà été démontrée, mais seulement récemment pour LiNbO3 (réf. 14). Suite à la disponibilité commerciale de LiNbO3 sur isolant via le collage de plaquettes et la découpe intelligente, des progrès substantiels ont également été réalisés dans la gravure de guides d'ondes LiNbO3 à faible perte, aboutissant à des résonateurs en anneau avec un facteur Q intrinsèque de 10 × 106 (réf. 2). La majorité de ces réalisations ont utilisé la gravure par faisceau d'ions argon pour fabriquer des structures de guides d'ondes à crête partiellement gravées, ce qui a permis des modulateurs fonctionnant à des tensions complémentaires métal-oxyde-semi-conducteur (CMOS)4, des modulateurs à modulation par déplacement de phase en quadrature15 et des peignes de fréquence électro-optiques6. De plus, la plate-forme a fourni un moyen de créer des interfaces à l'aide d'électro-optiques à cavité qui couplent efficacement les champs micro-ondes aux champs optiques7. En plus de la gravure directe, l'intégration hétérogène de puces LiNbO3 sur des circuits intégrés photoniques (PIC) en nitrure de silicium (Si3N4)10 ou silicium16 a récemment été démontrée.

Au-delà des applications pour les modulateurs électro-optiques, une plate-forme photonique intégrée LiNbO3 avec un grand coefficient de Pockels et une faible perte de propagation répond à toutes les exigences pour réaliser des sources laser intégrées à largeur de raie étroite et agiles en fréquence, qui offrent un réglage ultrarapide, linéaire et sans saut de mode. Bien que les lasers intégrés aient récemment fait des progrès majeurs, culminant dans les lasers verrouillés à auto-injection hybrides basés sur des microrésonateurs intégrés Si3N4 à Q élevé qui atteignent la cohérence laser à fibre17,18, c'est-à-dire une largeur de raie lorentzienne inférieure au hertz, ces lasers manquent d'actionnement en fréquence rapide. Bien que des lasers intégrés à largeur de raie étroite avec des performances similaires aient récemment été démontrés en utilisant un actionnement optique de contrainte piézoélectrique intégré monolithiquement qui est plat et avec une bande passante d'actionnement en mégahertz, les lasers basés sur des circuits photoniques intégrés LiNbO3 ont le potentiel d'un réglage beaucoup plus rapide, avec une réponse en fréquence plate, à des tensions d'entraînement sensiblement inférieures, et ne présentent pas d'excitations de modes vibrationnels parasites de la puce photonique, comme dans le cas de l'actionnement piézoélectrique. Un laser hybride LiNbO3/III-V pompé électriquement a été démontré en utilisant un schéma basé sur un filtre Vernier8,9, mais n'a pas encore atteint cette capacité. Les lasers basés sur des circuits intégrés photoniques LiNbO3 ont le potentiel de réaliser une multitude de structures laser, telles que des lasers Vernier largement accordables ou des lasers sans saut de mode pour une multitude d'applications, y compris la détection et la télémétrie de la lumière à onde continue modulée en fréquence (FMCW) (LiDAR)21, la tomographie par cohérence optique, la métrologie des fréquences ou la spectroscopie des gaz traces22, qui utilisent à la fois l'agilité en fréquence et la largeur de raie étroite. Ici, nous démontrons des lasers intégrés à base de LiNbO3 qui atteignent une largeur de raie étroite (niveau kilohertz) tout en présentant une agilité de fréquence extrême, permettant un taux de réglage pétahertz par seconde. Ceci est réalisé sur une plate-forme intégrée de manière hétérogène combinant des guides d'ondes photoniques Si3N4 à ultra-faible perte23 avec du LiNbO3 à couche mince par collage à l'échelle de la tranche24. Notre plate-forme hybride utilise une puce Si3N4–LiNbO3 qui est couplée bout à bout à un laser à diode à rétroaction distribuée (DFB) au phosphure d'indium (InP). Les circuits intégrés photoniques Si3N4 sont fabriqués à l'aide du procédé photonique Damascène23 et présentent un confinement optique serré, une perte de propagation ultra-faible (<2 dB m−1), un faible échauffement par absorption thermique et une gestion de puissance élevée. Ils peuvent être fabriqués à l'échelle de la plaquette avec un rendement élevé et sont déjà disponibles auprès d'une fonderie commerciale. Les avantages supplémentaires de la plate-forme Si3N4 incluent le faible gain des non-linéarités Raman et Brillouin et la dureté du rayonnement. Cette plate-forme hétérogène Si3N4 – LiNbO3 permet des microrésonateurs à Q élevé avec une largeur de raie de cavité intrinsèque médiane de 44 MHz, fournit un rendement proche de l'unité de dispositifs liés et présente une faible perte d'insertion de 3,9 dB par facette par rapport aux guides d'ondes à crête LiNbO3. De plus, la plate-forme hétérogène Si3N4 – LiNbO3 ne présente pas de mélange de modes induit par la courbure en raison de la biréfrigence, comme c'est généralement le cas pour les guides d'ondes à crête LiNbO3. La combinaison des propriétés uniques des deux matériaux dans une seule plate-forme intégrée hétérogène permet le verrouillage de l'auto-injection laser avec deux ordres de grandeur de réduction du bruit de fréquence laser et un taux de réglage de fréquence pétahertz par seconde.

Notre méthode de fabrication combine les processus de fabrication de guides d'ondes photoniques Damascene Si3N4 avec une liaison à l'échelle de la tranche25 pour permettre une modulation électro-optique sur du Si3N4 passif à très faible perte, comme illustré schématiquement sur la figure 1a. Notre processus commence par la fabrication d'un substrat Si3N4 à motifs et planarisé en utilisant le processus photonique Damascène (voir les détails dans Méthodes). Une couche intermédiaire de dioxyde de silicium (SiO2) est déposée sur le substrat, suivie d'une densification. L'intercalaire est ensuite poli pour réduire la topographie restante et fixer l'épaisseur souhaitée. Une rugosité efficace inférieure à 0,4 nm sur une surface de quelques micromètres carrés et de seulement quelques nanomètres sur une surface de plusieurs centaines de micromètres est nécessaire au collage24. Ensuite, une couche d'alumine de quelques nanomètres d'épaisseur est déposée par dépôt de couche atomique sur les plaquettes donneuse (LiNbO3 sur isolant) et acceptrice (circuit photonique Si3N4 planarisé contenant une plaquette de 100 mm) avant collage par contact et élimination de la plaquette donneuse. Les électrodes de tungstène sont ensuite fabriquées par pulvérisation cathodique et gravure ionique réactive. À ce stade, les zones des facettes de couplage et les sections coniques des guides d'ondes Si3N4 sont dégagées de LiNbO3 par gravure physique avec des ions d'argon, de sorte que la lumière laser puisse d'abord se coupler dans la puce à l'aide de cônes inverses26 avant d'entrer dans la transition vers la zone couverte de LiNbO3. Enfin, la libération de la puce est effectuée par définition des facettes de la puce par gravure profonde du SiO2 et du silicium, suivie d'une séparation de la puce par rodage du silicium à l'arrière. La figure 1b représente une coupe transversale au microscope électronique à balayage (SEM) du guide d'ondes LiNbO3-sur-Si3N4 intégré de manière hétérogène avec les épaisseurs de couche suivantes : gaine de silice inférieure, 4 μm ; Si3N4, 950nm; revêtement supérieur en silice, 150 nm; LiNbO3, 300 nm ; électrodes métalliques, 200 nm (l'image SEM originale est montrée dans les données étendues Fig. 1). L'encart de la Fig. 1b montre une simulation de la distribution spatiale de l'amplitude du champ électrique dans le mode hybride de notre dispositif avec un taux de participation de 12 % dans LiNbO3. L'analyse statistique des spectres de transmission du résonateur révèle une largeur de raie de cavité intrinsèque médiane de 44 MHz correspondant à un facteur Q de 4,8 × 106 et une perte de propagation linéaire de 8,5 dB m−1 (données étendues Fig. 8c).

a, Illustration schématique de la plate-forme hétérogène Si3N4 – LiNbO3 réalisée par l'intégration hétérogène d'une tranche de LiNbO3 à couche mince de 4″ (100 mm) sur une tranche de Si3N4 de 4″, avec des coupes transversales des deux tranches. b, image SEM en fausses couleurs d'une section transversale hétérogène de guide d'ondes Si3N4 – LiNbO3. Les données d'image SEM d'origine sont présentées dans la Fig. 1 des données étendues. Encart : une simulation dans le domaine temporel à différence finie de la distribution spatiale de l'amplitude du champ électrique du mode électrique transversal hybride avec une participation de 12 % dans LiNbO3, le maximum du champ électrique est coloré en rouge et le minimum en bleu. c, Illustration schématique du principe de verrouillage de l'auto-injection. Le chemin optique est marqué par la ligne rouge en pointillés. La flèche rouge montre l'onde optique directe et la flèche bleue montre l'onde optique réfléchie par un microrésonateur. Le réglage de la longueur d'onde laser est obtenu en appliquant un signal de tension (par exemple, une rampe linéaire) sur les électrodes de tungstène. Les structures en jaune sont les électrodes en tungstène. d, Photo du montage avec un laser DFB couplé bout à bout à une puce hétérogène Si3N4–LiNbO3 (échantillon D67_01b C16 WG 4.2). Une paire de sondes touche les électrodes pour la modulation électro-optique, et une fibre à lentille recueille le rayonnement de sortie.

Le verrouillage de l'auto-injection laser est initié par le couplage bout à bout d'un laser à diode InP DFB à la puce hétérogène Si3N4 – LiNbO3 (Fig. 1c, d) et le réglage du courant laser pour faire correspondre la fréquence de sortie à la fréquence de résonance du microrésonateur hétérogène Si3N4 – LiNbO3. La rétroréflexion optique sur la surface ou les inhomogénéités volumétriques à l'intérieur du microrésonateur fournit une rétroaction à bande étroite à la diode laser en couplant les modes de propagation dans le sens horaire et antihoraire. La lumière dans le sens des aiguilles d'une montre renvoie au laser portant la fraction de puissance donnée par le coefficient de réflexion R, qui dépend de la force d'interaction des modes et de l'efficacité de couplage du résonateur.

La diode laser est forcée d'osciller à la fréquence de résonance de la cavité dans le régime verrouillé par auto-injection. En supposant que le bruit de fréquence du laser est blanc, le taux de suppression du bruit de fréquence27 est :

où δωfree/2π est la largeur de raie du laser DFB libre ; δω/2π est la largeur de raie du laser DFB verrouillé par auto-injection ; QDFB et Q = ω/κ sont les facteurs de qualité de la cavité de la diode laser et du mode microrésonateur, respectivement (avec κ = κex + κ0, où κ0 et κex sont le taux de décroissance intrinsèque de la cavité et le taux de couplage bus-guide d'onde, respectivement) ; et αg est le facteur de couplage phase-amplitude. Le verrouillage par auto-injection se produit dans un intervalle de fréquence fini autour de la résonance de la cavité. La largeur de bande de verrouillage Δωlock est donnée, en supposant une grande force d'interaction intermodale et une efficacité de couplage élevée, par27 :

Pour réduire fortement la largeur de raie laser et augmenter la plage de verrouillage de fréquence, une résonance Q élevée et une forte réflexion sont souhaitables. L'appareil utilisé dans nos expériences présente une plage spectrale libre (FSR) de 102 GHz et une largeur de raie totale de résonance de κ / 2π = 100 MHz (Fig. 2a, b) fonctionnant à proximité du couplage critique. La perte intrinsèque du microrésonateur κ0/2π ≈ 50 MHz indique une perte de propagation linéaire du guide d'onde de 8,5 dB m-1. La réflexion de puissance de l'appareil atteint 3% (voir Fig. 2a et Données étendues Fig. 2 pour le spectre complet) et présente à la fois la réflexion à bande étroite (R) du microrésonateur et la modulation sinusoïdale à large bande par des réflexions parasites de la facette de la puce, ainsi que les transitions entre les cônes inverses et le guide d'ondes hétérogène Si3N4 – LiNbO3, qui peuvent être atténuées à l'aide de transitions effilées. La transition conique dans LiNbO3 réduit également les pertes d'insertion à 2,5 dB par facette24. La réflexion des facettes de la puce peut être réduite en utilisant des cônes de sortie inclinés. Malgré le faible contraste de rétroréflexion (voir la caractérisation d'autres dispositifs de la plaquette dans les données étendues Fig. 8), un verrouillage d'injection est observé en raison de la largeur de raie étroite de la résonance optique. La stabilisation laser pour n'importe quel niveau de rétrodiffusion intrinsèque peut être encore améliorée en introduisant un miroir à boucle couplé au port de chute sur puce. Le réglage de la rétroaction optique en ajustant le couplage du miroir du port de dérivation et la phase de rétroaction permet d'améliorer la plage de verrouillage et la suppression du bruit de fréquence28. Le spectre d'émission DFB verrouillé par auto-injection (Fig. 2c) indique une longueur d'onde laser de 1 555,4 nm avec un rapport de suppression des modes latéraux de 50 dB. Pour caractériser le verrouillage par auto-injection laser, une note de battement hétérodyne du laser DFB déverrouillé ou verrouillé avec un laser de référence est générée sur une photodiode rapide et traitée à l'aide d'un analyseur de spectre électrique (Fig. 2d). Nous observons un rétrécissement de la note de battement lors du verrouillage du laser DFB (Fig. 2e). Lors de la variation du courant laser du DFB, nous avons trouvé les régions où il n'y a presque pas d'accord de fréquence laser en raison du verrouillage de l'auto-injection (Fig. 2f). Pour révéler la bande passante de verrouillage, nous avons réglé le courant DFB à l'intérieur de l'état verrouillé et balayé la résonance de la cavité en appliquant un chirp de tension triangulaire aux électrodes (Fig. 2g). Le verrouillage de l'auto-injection est réalisé dans une plage de fréquence d'environ 1 GHz ; cependant, un accord linéaire n'est observé que dans une bande de 600 MHz en raison de la faible rétroréflexion du microrésonateur hétérogène Si3N4 – LiNbO3.

a, Spectres de transmission (T, bleu) et de réflexion (R, orange) d'un microrésonateur hétérogène Si3N4 – LiNbO3 102 GHz-FSR (voir Extended Data Fig. 2 pour l'ensemble de données complet). b, L'histogramme montre la distribution des largeurs de raie de 532 résonances pour le mode électrique transversal fondamental TE00 du dispositif 102 GHz-FSR avec une largeur de raie médiane d'environ 100 MHz, correspondant à un facteur de qualité de 1,9 × 106 (κ0 est le taux de décroissance intrinsèque de la cavité). c, spectre optique de la diode laser DFB à fonctionnement libre avec un taux de suppression de mode latéral de 50 dB (SMSR). d, Montage expérimental pour les mesures de largeur de raie avec le laser intégré hybride en utilisant la méthode hétérodyne beatnote. AFG, générateur de fonctions arbitraires ; DSO, oscilloscope à mémoire numérique. L'onde de pompe vers l'avant a+ est marquée par une ligne rouge continue, et l'onde vers l'arrière réfléchie a− par une ligne rouge en pointillés. e, Comparaison de la largeur de raie laser pour le cas DFB à fonctionnement libre et le cas où le DFB est verrouillé par auto-injection sur un microrésonateur hétérogène Si3N4 – LiNbO3. f, carte temps-fréquence de la note de battement montrant le changement de fréquence du laser lors de la modulation linéaire du courant de diode. Les lignes pointillées blanches marquent les limites de la bande passante de verrouillage d'auto-injection, où presque aucun changement de fréquence laser n'est observé. g, Carte temps-fréquence de la note de battement montrant le changement de fréquence du laser lors du réglage linéaire de la résonance de la cavité en appliquant une tension aux électrodes. Le courant DFB est resté fixe dans la plage de verrouillage de l'auto-injection. h, spectres de bruit de fréquence du DFB libre (bleu) et du DFB auto-injecté verrouillé sur le microrésonateur hétérogène Si3N4 – LiNbO3 102 GHz-FSR (orange). La limite de bruit thermo-réfractif (TRN) évaluée et la ligne bêta sont données à titre de référence (lignes pointillées orange et pointillées rouges, respectivement).

Ensuite, nous avons mesuré la densité spectrale de bruit de fréquence (unilatérale) Sff (f) du laser à diode DFB dans les régimes de fonctionnement libre et d'auto-injection (voir Méthodes pour plus de détails et Fig. 2h pour les résultats). Le verrouillage de l'auto-injection laser supprime le bruit de fréquence d'au moins 20 dB sur tous les décalages de fréquence. On retrouve le point d'intersection de la courbe de bruit de fréquence et de la raie bêta29 à 30 kHz (Fig. 2h). La largeur de raie pleine largeur à mi-hauteur (FWHM), qui est calculée par intégration du bruit de fréquence de la raie bêta au temps d'intégration inverse, est de 56 kHz à 0,1 ms de temps d'intégration, 262 kHz à 1 ms et 1,1 MHz à 100 ms. Le bruit de fréquence laser atteint un plateau horizontal (plancher de bruit blanc) de 103 Hz2 Hz−1 à un décalage de 3 MHz, ce qui correspond à une largeur de raie laser intrinsèque de 3,14 kHz.

Pour mesurer la réponse tension-fréquence du microrésonateur hétérogène Si3N4-LiNbO3, le signal d'un analyseur de réseau a été appliqué aux électrodes et la fréquence laser a été fixée sur la pente de la résonance de la cavité. Cette mesure révèle un avantage clé de la plate-forme hétérogène Si3N4 – LiNbO3 - la fonction de réponse de modulation pour le microrésonateur 102 GHz-FSR est plate jusqu'à la largeur de raie de la cavité de 100 MHz (Fig. 3a). Pour démontrer l'agilité en fréquence du laser et la réponse de la fréquence du laser à une modulation de tension de grande amplitude, le laser DFB a été verrouillé par auto-injection sur la résonance du microrésonateur et un signal de tension triangulaire de 25 Vpp avec des fréquences de modulation allant de 1 kHz à 10 MHz a été appliqué. Ni la pré-distorsion du signal ni la rétroaction active n'ont été appliquées au signal de commande. La tension appliquée module l'indice de réfraction de LiNbO3 via l'effet Pockels et décale la résonance de la cavité, forçant le laser à suivre la résonance tant qu'il reste dans la plage de verrouillage globale. Pour révéler les caractéristiques de réglage de fréquence variant dans le temps pour une modulation de signal importante dans l'état verrouillé par auto-injection, la note de battement hétérodyne du laser intégré hybride avec le laser de référence a été enregistrée sur une photodiode rapide. Les excursions de fréquence sont restées au niveau de 500 MHz, indépendamment de la fréquence de modulation, alors que la non-linéarité avait tendance à augmenter avec l'augmentation de la fréquence de modulation. La non-linéarité minimale de 1% de l'excursion de fréquence est observée à une fréquence d'accord de 100 kHz avec une efficacité d'accord de 28 MHz V−1. La rangée supérieure de la figure 3c montre les spectrogrammes de fréquence laser traités, qui sont calculés par transformation de Fourier segmentée dans le temps, et la rangée inférieure montre les résidus correspondants après qu'une modulation triangulaire parfaite est adaptée aux données. La figure 3b montre l'excursion de fréquence laser et l'écart quadratique moyen des profils mesurés à partir d'une modulation de fréquence triangulaire parfaite déterminée par ajustement de courbe. Des données supplémentaires sur l'efficacité de réglage et l'hystérésis sont présentées dans les Figs de données étendues. 3 et 4. L'excursion de fréquence démontrée de 600 MHz en 50 ns équivaut à une agilité de fréquence ultrarapide de 12 PHz s−1.

a, réponse mesurée de la modulation électro-optique pour le dispositif hétérogène Si3N4 – LiNbO3 utilisant des électrodes en tungstène. b, excursion de fréquence (bleu) et écart moyen absolu (RMS) du profil d'accord mesuré par rapport à une rampe triangulaire parfaite (orange). L'écart a été calculé comme la différence entre les données expérimentales et l'ajustement des moindres carrés. c, en haut : spectrogrammes temps-fréquence de beatnote hétérodyne pour les fréquences de modulation de 1 kHz à 10 MHz. En bas : l'écart des données d'accord expérimentales par rapport à l'ajustement des moindres carrés pour les mêmes fréquences de modulation. d, Profil de tension appliqué aux électrodes à partir d'un générateur de forme d'onde arbitraire, ressemblant au logo EPFL. e, Beatnote laser hétérodyne mesuré montrant l'évolution de la fréquence laser sous la forme du logo EPFL à une fréquence d'accord de 450 Hz s−1.

Bien qu'une modulation de fréquence de rampe hautement linéaire soit essentielle pour l'application FMCW LiDAR, la fréquence peut être modulée de manière arbitraire tout en préservant un taux d'accord élevé. Pour illustrer cela, nous avons programmé un générateur de formes d'onde arbitraires pour reproduire le logo de l'EPFL (Fig. 3d) et appliqué le signal au dispositif hétérogène Si3N4-LiNbO3. La fréquence du laser a de nouveau été déterminée par beatnote hétérodyne avec le laser de référence, et le résultat de l'analyse temps-fréquence est représenté sur la figure 3e, montrant un taux de réglage de 450 THz s-1 et un temps de séjour entre les points de 200 ns.

Pour démontrer le potentiel d'application de notre laser, nous effectuons une expérience de télémétrie optique de preuve de concept dans un environnement de laboratoire. La méthode FMCW LiDAR consiste en une modulation de fréquence de forme triangulaire de la source laser et une détection homodyne retardée avec le signal optique réfléchi par la cible. Le bruit de phase laser limite la distance de fonctionnement maximale et la précision de télémétrie dans cette méthode. Cependant, une exigence clé pour FMCW LiDAR à longue portée est l'agilité en fréquence, c'est-à-dire pour obtenir un réglage rapide, linéaire et sans hystérésis30. La configuration expérimentale est illustrée à la Fig. 4a (voir Méthodes pour une description détaillée). Le faisceau laser est balayé à travers la scène cible au moyen de deux galvo-miroirs avec des signaux de commande triangulaires. Nous avons utilisé un objet en forme de beignet en polystyrène et une paroi latérale en métal d'une enceinte de rack comme cible. Les deux objets étaient situés à environ 3 m du collimateur. Une photographie de la scène cible et le motif de balayage du faisceau sont représentés dans les données étendues Fig. 5. La note de battement entre le signal réfléchi par la cible et l'oscillateur local est détectée avec une photodiode équilibrée et enregistrée par un oscilloscope. Nous ajustons la polarisation optique avec un contrôleur de polarisation de fibre dans le bras de référence de la configuration auto-homodyne retardée pour maximiser le rapport signal sur bruit (SNR) du signal beatnote. La transformation de Fourier à court terme à zéro rembourré est ensuite appliquée aux données d'oscillogramme collectées pour récupérer l'évolution du spectre de la note de battement sur 128 000 tranches de temps. Les spectrogrammes temps-fréquence obtenus à la fois pour la cible et l'interféromètre Mach – Zehnder (MZI) de référence sont présentés dans la Fig. La figure 4b montre trois tranches de temps différentes avec des notes de battement de l'oscillateur local avec les réflexions du mur, du beignet et du collimateur, et leurs valeurs SNR respectives. Enfin, les fréquences centrales des spectres de beatnote ont été identifiées et cartographiées dans le domaine de la distance en utilisant la longueur MZI comme référence. La distribution résultante des valeurs de distance est tracée sous forme d'histogramme sur la figure 4c, montrant deux pics représentant le beignet à 2,1 m et le mur à 2,8 m. L'ajustement double gaussien révèle la distribution statistique des valeurs de distance pour les deux objets (Fig. 4c). Le nuage de points de la télémétrie optique tridimensionnelle est déduit des données de distance et de la conversion tension-angle du contrôleur galvo-miroir ; il est illustré à la Fig. 4d, e, où la couleur du point code la distance du collimateur.

a, schémas de la configuration expérimentale pour la télémétrie optique cohérente basée sur le LiDAR à onde continue modulée en fréquence (FMCW). Le signal de sortie de la source laser accordable avec un chirp de fréquence linéaire est divisé en deux canaux pour une détection homodyne retardée. Le signal dans le premier canal est amplifié et, au moyen d'un guidage de faisceau mécanique, balaye la cible. Le signal dans le deuxième canal est mélangé avec la fraction de la puissance du premier canal qui a été diffusée par la cible. L'évolution de la puissance du beatnote est enregistrée par un oscilloscope. AFG, générateur de fonctions arbitraires ; DSO, oscilloscope à mémoire numérique ; EDFA, amplificateur à fibre dopée à l'erbium ; CIRC, circulateur optique ; BPD, photodiode équilibrée ; COL, collimateur ; FPC, contrôleur de polarisation de fibre. b, Exemples de la beatnote homodyne retardée correspondant aux signaux du collimateur (région ombrée bleue dans les 3 traces), le beignet (région ombrée orange dans la trace orange) et le mur (région ombrée verte dans la trace verte) avec les valeurs SNR respectives. c, Histogramme montrant la distribution des valeurs calculées de distance à la cible. Les deux pics correspondent aux réflexions du beignet et du mur. Les deux pics sont équipés d'une fonction double gaussienne avec des paramètres d'ajustement, la distance moyenne (d) et l'écart type (σ), indiqués. d,e, Représentation en nuage de points de la scène cible mesurée sous différents angles de vue.

En résumé, nous avons démontré une plate-forme hétérogène à l'échelle de la plaquette pour les circuits intégrés photoniques électro-optiques qui intègre des guides d'ondes Si3N4 à ultra-faible perte et du LiNbO3 à couche mince. Nous montrons des microrésonateurs optiques avec une largeur de raie de cavité intrinsèque médiane de 44 MHz, correspondant à des pertes de propagation linéaire de 8,5 dB m−1, un couplage bus-guide d'ondes uniforme à large bande et une réponse d'actionnement en fréquence électro-optique plate jusqu'à 100 MHz. Le fait de doter les circuits intégrés photoniques Si3N4 à très faibles pertes d'une modulation électro-optique LiNbO3 sur puce permet d'obtenir un laser hybride verrouillé par auto-injection avec une largeur de raie étroite et un réglage rapide de 12 PHz s-1. Ce laser permet une télémétrie optique FMCW sans avoir besoin de pré-distorsion du signal ou de rétroaction active et avec une résolution d'environ 15 cm. Une comparaison détaillée avec d'autres lasers photoniques intégrés accordables basés sur des puces InP est donnée dans le tableau de données étendu 1 et avec d'autres plates-formes LiNbO3 intégrées dans le tableau de données étendu 2. longueur de cohérence kilométrique. En tirant pleinement parti du coefficient électro-optique élevé de LiNbO3, avec d'autres améliorations dans la conception des circuits intégrés photoniques, ces dispositifs peuvent fonctionner avec des tensions complémentaires compatibles métal-oxyde-semi-conducteur, ou atteindre une résolution de distance à l'échelle millimétrique. Au-delà des lasers intégrés, la plate-forme hybride peut également être utilisée pour réaliser d'autres fonctions, telles que des générateurs photoniques de micro-ondes et de suivi d'ondes millimétriques31, des réseaux de commutation pour l'informatique photonique32, l'échantillonnage de bosons33 et des émetteurs-récepteurs intégrés. De plus, la large fenêtre de transparence de LiNbO3 et de Si3N4 permet d'étendre cette agilité de fréquence à d'autres gammes de longueurs d'onde, telles que l'infrarouge moyen ou le visible, fournissant une plate-forme pour des lasers accordables rapides pour des applications de détection de gaz traces34.

Notre processus commence par la fabrication d'un substrat Si3N4 à motifs et planarisé en utilisant le processus photonique Damascene23,35. La lithographie pas à pas dans l'ultraviolet profond est utilisée pour modeler des guides d'ondes et des microrésonateurs sur un substrat de silicium avec du SiO2 humide thermique de 4 μm d'épaisseur. Le motif est ensuite gravé à sec dans la couche de SiO2 pour former la préforme du guide d'ondes, suivi d'une refusion à haute température de la préforme du guide d'ondes36 pour réduire la rugosité de surface. Le Si3N4 stoechiométrique est déposé par dépôt chimique en phase vapeur à basse pression sur le substrat à motifs, remplissant la préforme et formant les noyaux des guides d'ondes. Le polissage mécano-chimique est utilisé pour éliminer l'excès de Si3N4 et pour aplanir la surface supérieure de la plaquette. Ensuite, l'ensemble du substrat est recuit thermiquement à 1 200 °C pour chasser l'hydrogène résiduel contenu dans le Si3N4. L'intercalaire SiO2 est déposé sur le substrat Si3N4, densifié puis poli par polissage mécano-chimique. Avant collage, une couche d'alumine de quelques nanomètres d'épaisseur est déposée sur les plaquettes donneuse (LiNbO3 sur isolant) et acceptrice (Si3N4). Après cela, les deux tranches sont mises en contact et recuites pendant plusieurs heures à 250 °C. Le silicium à l'arrière de la plaquette donneuse est broyé et le silicium résiduel après broyage est éliminé par gravure humide à l'hydroxyde de tétraméthylammonium. Le SiO2 thermique est gravé par voie humide avec de l'acide fluorhydrique tamponné. Le rendement de collage des tranches est de 100 % et nous avons réussi à coller 5 tranches sur 5 au cours de 3 cycles de fabrication différents. Une couche de tungstène est pulvérisée sur la surface de LiNbO3 et le motif d'électrode est transféré dans cette couche via une gravure ionique réactive à base de fluorure. Enfin, LiNbO3 est gravé pour ouvrir les zones des facettes de la puce afin d'améliorer le couplage d'entrée du dispositif sur les puces au moyen d'une gravure par faisceau d'ions argon. La libération ultérieure de la puce est réalisée en trois étapes : gravure sèche des limites de la puce dans SiO2 avec une chimie à base de fluor, gravure supplémentaire du support de silicium par le procédé Bosch et meulage de la tranche arrière.

La caractérisation des performances du DFB en fonctionnement libre est illustrée dans la figure 7 des données étendues. Nous avons effectué une spectroscopie de beatnote hétérodyne37 en battant le laser à diode à cavité externe de référence (Toptica CTL 1550) avec le laser hybride intégré pour révéler le bruit de fréquence de ce dernier. La note de battement des deux signaux a été détectée sur une photodiode et sa sortie électrique a ensuite été envoyée à un analyseur de spectre électrique (Rohde & Schwarz FSW43). Les données enregistrées pour les composantes en phase et en quadrature de la beatnote ont été traitées par la méthode de Welch38 pour récupérer la densité spectrale de puissance du bruit de phase unilatéral Sϕϕ, qui a été convertie en bruit de fréquence Sff en utilisant : Sff = f2 × Sϕϕ. Pour calculer la largeur de raie laser, nous intégrons les spectres de bruit de fréquence à partir de l'intersection de la densité spectrale de puissance avec la raie bêta \({S}_{f}(f)=8\,{\rm{ln}}\,2\times f\,/{{\rm{\pi }}}^{2}\) jusqu'au temps d'intégration de la mesure29. L'aire sous la courbe A est ensuite recalculée pour fournir la mesure FWHM de la largeur de ligne en utilisant : \({\rm{FWHM}}=\sqrt{8\,{\rm{ln}}\,2\times A}\). Comme une définition rigoureuse de la largeur de raie optique dépend du temps d'intégration de la mesure, nous évaluons la largeur de raie FWHM à 56 kHz à 0,1 ms de temps d'intégration, 262 kHz à 1 ms et 1,1 MHz à 100 ms. Le bruit de phase du laser de référence est déterminé par une autre mesure de beatnote avec un laser ultrastable commercial (Menlo ORS).

La stabilité de fréquence du dispositif hétérogène Si3N4-LiNbO3 de 102 GHz-FSR est principalement limitée par les fluctuations de l'indice de réfraction du matériau dues aux fluctuations de température du matériau relativement importantes à l'échelle du microrésonateur, c'est-à-dire le bruit thermo-réfractif. Pour quantifier le niveau de bruit dans notre système, nous suivons l'approche basée sur le théorème de fluctuation-dissipation (FDT), décrit dans les réf. 39,40,41, qui a été donnée à l'origine par Levin et appliquée avec succès à l'analyse du bruit thermique des miroirs de LIGO. Comme la FDT relie les fluctuations d'un système à la façon dont le système dissipe l'énergie, nous simulons les niveaux de bruit avec la méthode des éléments finis en testant la façon dont le système se dissipe en réponse à une force de sonde. Comme le bruit thermo-réfractif fractionnaire \(\frac{{\delta }\omega }{\omega }=\int {\rm{d}}{\bf{r}}q({\bf{r}}){\delta }T({\bf{r}})\) de notre appareil est une moyenne pondérée des fluctuations de température δT(r) déterminées par la distribution du champ optique e(r) avec le vecteur de rayon r, pour trouver son amplitude à une fréquence de Fourier particulière f, nous appliquons une oscillation d'entropie sinusoïdale (énergie conjuguée à la température) à cette fréquence, avec le même poids q(r) imitant la distribution du champ, à notre système dans la simulation. La puissance dissipée correspondante Wdiss dans le système est extraite de la simulation et est utilisée pour calculer la densité spectrale de puissance de bruit thermo-réfractif \({S}_{\frac{{\delta }\omega }{\omega }}(\,f)\) à cette fréquence particulière en utilisant FDT. La distribution du champ de l'appareil et la propagation de la chaleur simulées dans les étapes décrites sont effectuées sur COMSOL Multiphysics.

La diode laser est couplée par les bords à la puce hétérogène Si3N4-LiNbO3 avec des électrodes en tungstène de 200 nm d'épaisseur déposées le long du guide d'ondes Si3N4 sur LiNbO3. Le réglage de la fréquence laser est obtenu en verrouillant le laser sur une résonance de cavité, en fixant le courant DFB et en réglant la résonance de cavité via l'effet Pockels par une tension appliquée aux électrodes. Le signal de rampe triangulaire du générateur de formes d'onde arbitraires avec une amplitude de 0,5 Vpp et une fréquence de 100 kHz est encore amplifié jusqu'à 25 Vpp par un amplificateur haute tension (Falco Systems) avec une bande passante de 5 MHz. Aucun pré- ou post-traitement supplémentaire (linéarisation) n'a été utilisé pour la rampe de fréquence laser pour l'expérience de télémétrie cohérente. Nous avons utilisé la résonance de cavité correspondant à un courant DFB de 179 mA. Pour calibrer l'excursion de fréquence, la fraction de 5% du signal optique a été envoyée à un interféromètre à fibre MZI de référence. La longueur optique MZI de 13,18 m a été trouvée par une mesure indépendante impliquant un balayage laser à diode accordable calibré par un peigne de fréquence. En prenant les valeurs de longueur optique MZI et de fréquence de battement mesurées, une résolution de distance de 15 cm est déduite. Quatre-vingt-quinze pour cent de la lumière est divisée en deux chemins : le chemin de l'oscillateur local (10 %) et le chemin cible (90 %). Le signal dans le chemin cible est amplifié par un amplificateur à fibre dopée à l'erbium (Calmar) de 150 μW à 4 mW et dirigé vers le collimateur avec l'ouverture de 8 mm réglée pour correspondre à la plage de distance cible de 3 m. Nous utilisons le scanner galvo (Thorlabs GVS112) pour l'orientation du faisceau. Deux miroirs ont été contrôlés par des signaux de rampe linéaires de taux de 3 Hz et 60 Hz avec les valeurs d'amplitude et de décalage choisies pour garantir que le motif de balayage couvre entièrement la scène cible. Les données pour le nuage de points ont été recueillies dans l'intervalle de temps total de 1,3 s. La fréquence d'images était limitée par la vitesse de balayage galvo et l'élargissement Doppler conféré par les miroirs à inclinaison rapide.

Les données collectées dans l'expérience FMCW LiDAR ont été soumises à des étapes de traitement numérique du signal pour localiser les éléments de la scène dans l'espace. Tout d'abord, les transformées de Fourier à court terme rembourrées de zéros des oscillogrammes de note de battement de la cible et du MZI de référence ont été évaluées. La fonction de fenêtre Blackman – Harris a été utilisée avec la taille de la fenêtre définie sur une période du signal modulé en fréquence. Deuxièmement, les cartes temps-fréquence obtenues ont été utilisées pour rechercher à n'importe quel moment donné les valeurs de fréquence correspondant au pic de la note de battement. Cet ensemble a été filtré de sorte que seuls les points de données avec des amplitudes de note de battement supérieures à un certain seuil soient pris en compte pour une analyse plus approfondie. Nous soustrayons ensuite la distance du laser au collimateur de sorte que la distance du nuage de points soit donnée par rapport à la position d'ouverture du collimateur. Enfin, les données de fréquence ont été converties dans le domaine de la distance, en utilisant la longueur MZI comme référence, et les composantes cartésiennes de chaque point ont été calculées à partir du profil de tension appliqué aux galvo-miroirs.

Un laser à onde continue (CW) à 1 550 nm d'une puissance de 300 μW provenant d'un laser à diode à cavité externe (Toptica CTL 1550) est couplé à l'appareil à l'aide d'une fibre à lentille26. Le laser d'entrée est polarisé à la pente de la résonance optique. Un signal électrique radiofréquence de puissance -5 dBm est appliqué du port 1 de l'analyseur de réseau aux électrodes de l'appareil, et la modulation d'intensité lumineuse est détectée par une photodiode 12 GHz (New Focus 1544), qui est renvoyée au port 2 de l'analyseur de réseau.

La comparaison des performances des systèmes laser accordables9,17,20,42,43,44,45,46,47,48,49,50,51,52,53,54 est présentée dans le tableau de données étendu 1. Le tableau compare différents systèmes laser accordables en termes de plage d'accord de fréquence, de taux d'accord, de linéarité, de puissance de sortie optique et de bruit de fond de fréquence blanche. La comparaison des performances de différentes plates-formes intégrées basées sur LiNbO32,55,56,57,58,59,60,61,62 est présentée dans le tableau de données étendu 2.

Les données utilisées pour produire les graphiques de cet article sont disponibles sur https://doi.org/10.5281/zenodo.7371066.

Le code utilisé pour produire les tracés de cet article est disponible sur https://doi.org/10.5281/zenodo.7371066.

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Ce travail a été soutenu par un financement du programme de recherche et d'innovation H2020 de l'Union européenne dans le cadre de la convention de subvention Marie Sklodowska-Curie numéro 812818 (MICROCOMB) et 722923 (OMT), dans le cadre de la convention de subvention FET-Proactive numéro 732894 (HOT) et numéro de convention de subvention 847471 (QUSTEC). Il a également été soutenu par un financement du Fonds national suisse sous les numéros de convention de subvention 186364 (QuantEOM) et 201923 (AMBIZIONE), ainsi que par l'Air Force Office of Scientific Research (AFOSR) sous le numéro de prix FA9550-19-1-0250 et par le contrat HR0011-20-2-0046 (NOVEL) de la Defense Advanced Research Projects Agency (DARPA). Les échantillons ont été fabriqués au centre EPFL de MicroNanoTechnology (CMi) et au Binnig and Rohrer Nanotechnology Center (BRNC) d'IBM Research. Nous remercions l'équipe des opérations de salle blanche du BRNC, en particulier D. Davila Pineda et R. Grundbacher pour leur aide et leur soutien.

Financement en libre accès fourni par l'EPFL Lausanne.

Ces auteurs ont contribué à parts égales : Viacheslav Snigirev, Annina Riedhauser, Grigory Lihachev, Mikhail Churaev

Institut de physique, Ecole polytechnique fédérale de Lausanne (EPFL), Lausanne, Suisse

Viacheslav Snigirev, Grigory Lihachev, Mikhail Churaev, Johann Riemensberger, Rui Ning Wang, Anat Siddharth, Guanhao Huang, Junqiu Liu et Tobias J. Kippenberg

Centre pour la science et l'ingénierie quantiques, EPFL, Lausanne, Suisse

Viacheslav Snigirev, Grigory Lihachev, Mikhail Churaev, Johann Riemensberger, Rui Ning Wang, Anat Siddharth, Guanhao Huang, Junqiu Liu et Tobias J. Kippenberg

IBM Research - Europe, Zurich, Ruschlikon, Suisse

Annina Riedhauser, Charles Möhl, Youri Popoff, Ute Drechsler, Daniele Caimi, Simon Hönl & Paul Seidler

Lumière profonde sur https://deeplight.pro/

Jean Riemensberger

Laboratoire des systèmes intégrés, École polytechnique fédérale de Zurich (ETH Zürich), Zurich, Suisse

Youri Popoff

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MC a conçu les masques de lithographie et effectué des simulations PIC. VS et GL ont réalisé des expériences avec l'aide de JR, MC et ASRNW, AR, CM et JL ont développé les procédés et fabriqué les échantillons avec l'aide de SHUD, YP, AR, RNW et JL ont effectué le polissage mécano-chimique pour le collage. DC a effectué le wafer bonding. VS, GL et JR ont analysé les données. VS et GH ont effectué des simulations de limites de bruit thermo-réfractives. VS, GL, JR et TJK ont rédigé le manuscrit avec la contribution d'AR, AS, JL et PSPS et TJK a supervisé le projet.

Correspondance à Paul Seidler ou Tobias J. Kippenberg.

TJK est co-fondateur et actionnaire de LiGenTec SA, une fonderie commercialisant des circuits intégrés photoniques Si3N4, ainsi que de DEEPLIGHT SA, une start-up commercialisant des lasers à faible bruit et agiles en fréquence basés sur des circuits intégrés photoniques Si3N4.

Nature remercie Antonella Bogoni et le(s) autre(s) relecteur(s) anonyme(s) pour leur contribution à la relecture par les pairs de ce travail. Les rapports des pairs examinateurs sont disponibles.

Note de l'éditeur Springer Nature reste neutre en ce qui concerne les revendications juridictionnelles dans les cartes publiées et les affiliations institutionnelles.

Données SEM originales non traitées utilisées pour préparer la Fig. 1b du texte principal.

(a) Spectre de transmission. (b) Spectre de réflexion. Données de l'échantillon D67_01b F2 C16 4.3.

La première ligne (a) représente l'évolution de la beatnote hétérodyne pour le taux de chirping de 1 kHz, 10 kHz, 100 kHz et 1 MHz, et son ajustement avec une rampe triangulaire parfaite. La deuxième rangée (b) contient les mêmes données mais en miroir par rapport à un axe horizontal de 0 MHz. Dans la troisième rangée (c), les données sont décalées d'une demi-période vers la gauche, de sorte que la rampe montante de la première rangée devient la rampe descendante de la troisième et vice versa. Dans la dernière ligne (d), en ajoutant les modèles de données des première et troisième lignes et en soustrayant la valeur moyenne de la somme, on observe les écarts induits par l'hystérésis entre la rampe montante et la rampe descendante.

(a) En appliquant une forme d'onde de tension de rampe triangulaire aux électrodes hétérogènes du dispositif Si3N4-LiNbO3 avec des valeurs sélectionnées de la fréquence de modulation (10 kHz, 100 kHz et 1 MHz) et en augmentant progressivement l'amplitude crête à crête du signal, on peut observer une croissance linéaire de l'excursion de fréquence DFB. (b) Pour récupérer les valeurs d'efficacité de réglage, l'ajustement du modèle linéaire des données peut être effectué dans la plage de tensions où l'excursion est inférieure à la limite de bande passante de verrouillage d'environ 1 GHz (voir encadré).

(a) La photo de l'installation pour l'expérience de télémétrie optique cohérente contenant la cible - un beignet en polystyrène monté sur la scène et un mur de boîte à instruments derrière, et le motif de balayage des galvo-miroirs. (b,c) Les profils de signal de tension appliqués à deux galvo-miroirs permettant deux degrés de liberté angulaire - ϕ et θ - pour le balayage, et leurs ajustements avec une rampe triangulaire parfaite. (d) Les données réelles du motif de balayage et sa reconstruction après ajustement des coordonnées angulaires.

(a) Carte temps-fréquence calculée pour la réponse cible. ( b ) Carte temps-fréquence pour l'interféromètre Mach – Zehnder de référence.

(a) Puissance optique de la diode laser en espace libre par rapport au courant de la diode. ( b ) Spectres optiques DFB à fonctionnement libre à différents courants de conduite.

(a, d, g, j) Transmission de bus-guide d'onde couplé à un microrésonateur hétérogène Si3N4-LiNbO3 à plage spectrale libre (FSR) 102 GHz (C11) à partir de 3 champs de la plaquette et de différents microrésonateurs sur une puce (F7 WG3.3, F1 WG3.3, F7 WG4.2, F5 WG4.1); (b, e, h, k) Perte de microrésonateur intrinsèque dépendant de la fréquence κ0/2π (vert) et couplage bus-guide d'onde κex/2π (bleu). (c, f, i, l) Histogramme du taux de perte intrinsèque du microrésonateur de la plaquette D67_01b.

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Réimpressions et autorisations

Snigirev, V., Riedhauser, A., Lihachev, G. et al. Lasers accordables ultrarapides utilisant la photonique intégrée au niobate de lithium. Nature 615, 411-417 (2023). https://doi.org/10.1038/s41586-023-05724-2

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Reçu : 08 octobre 2021

Accepté : 11 janvier 2023

Publié: 15 mars 2023

Date d'émission : 16 mars 2023

DOI : https://doi.org/10.1038/s41586-023-05724-2

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